авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 8 |

«Министерство образования и науки Российской Федерации Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального ...»

-- [ Страница 3 ] --

Если 0 Е 3 эВ, то вещество относится к полупровод никам. Для диэлектриков Е 3 эВ. Такое разделение полупро водников и диэлектриков условно. При анализе электрических и оптических процессов в кристаллах обычно используют лишь две разрешенные и одну запрещенную зоны (если Е 0), как это показано на рис. 5.9, 5.10.

Валентная зона в проводниках не полностью занята элек тронами. Самый верхний энергетический уровень (EF), который в металлах (при Т = 0) занят электроном, называется уровнем Ферми. Валентные электроны не локализованы вблизи отдель ных атомов, а свободно перемещаются по всему кристаллу, по добно молекулам газа в некотором сосуде. Систему электронов в проводящих кристаллах называют электронным газом или электронной жидкостью. Уровень Ферми выполняет для элек тронной жидкости в кристалле ту же роль, что и уровень жидко сти в сообщающихся сосудах. Если привести в соприкосновение два кристалла с различными уровнями Ферми, то электроны будут «перетекать» из одного кристалла в другой до тех пор, пока не выровняются уровни Ферми. Строгое определение смысла уровня Ферми дается в термодинамике.

5.5. Понятие эффективной массы электрона Под действием силы внешнего электрического поля, F = еЕ, собственные и примесные электроны проводимости приобретают ускорение (а) и скорость направленного движения, образуя электрический ток в полупроводнике (Е – напряжен ность поля). Это не означает, однако, что для определения уско рения (а) можно непосредственно пользоваться вторым законом Ньютона (а = F/m). Дело в том, что характер движения электрона в кристалле определяется не только внешней силой, но и воздейст вием на электрон атомов кристаллической решетки. В кванто вой теории показано, что воздействие атомов кристалла на движение электрона можно формально учесть, заменив массу электрона на другую физическую величину, которая называется эффективной массой и обозначается т*. При такой замене a = F m. (5.1) Эффективная масса электрона может изменяться от значения, близкого к массе электрона (у границ зоны), до беско нечности (в середине зоны), и быть как положительной (в ниж ней части зоны), так и отрицательной (в верхней части зоны).

Электроны с отрицательной эффективной массой пе ремещаются в сторону, противоположную направлению дейст вия внешней силы. Именно такое движение электронов фор мально учитывается введением фиктивных положительных но сителей тока (дырок). Если в верхней части валентной зоны все квантовые состояния заняты электронами, то их поток против внешнего поля (т* 0) в точности компенсируется потоком (по полю) электронов нижней половины валентной зоны (т* 0).

Этим объясняется отсутствие электропроводности ( = 0) у по лупроводников, если Т = 0. При появлении в верхней части ва лентной зоны свободных квантовых состояний (Т 0) обратный поток электронов становится меньше прямого и в кристалле возникает электрический ток. Величина этого тока такова, как если бы он создавался положительными зарядами в количестве, равном числу свободных квантовых состояний в верхней части валентной зоны. Эти формально введенные положительные электрические заряды и называются дырками. Очевидно, что их эффективная масса положительна;

они ускоряются в направле нии действия внешнего поля.

Введение понятия эффективной массы электронов и дырок облегчает объяснение особенностей функционирования многих микро-, опто- и наноструктур.

Описанная ситуация в квантовой теории имеет и клас сические аналоги. Предположим, что мы рассматриваем движе ние тела массой m в поле силы тяжести Fт. В свободном состоя нии его ускорение а(= g) = Fт/m (где g – ускорение силы тяжести).

В жидкости движущая сила уменьшится на величину выталки вающей силы Архимеда FA, и ускорение определится соотношени ем а = (Fт – FA)/m. Учитывая, что Fт = mg = VgmFA = жVg ( и ж – плотности тела и жидкости соответственно, V – объем тела), можно окончательно записать a = Fт m, где m = m (1 ж ).

Видно, что влияние жидкости на движение тела под дейст вием силы тяжести Fт удобно учитывать введением эффективной массы т*, которая может принимать как положительные значения (тело тонет), так и отрицательные (тело всплывает, т.е. ускоряется против силы тяжести). Если |т*| =, то ж =, тело будет оста ваться неподвижным при любом конечном значении Fт.

5.6. Экситонные эффекты Фотоны с энергией, равной или превышающей ширину запрещенной зоны полупроводника Е, могут создавать элек тронно-дырочные пары. Обычно возникшие электрон и дырка дальше двигаются независимо друг от друга, однако в некото рых случаях благодаря кулоновскому взаимодействию между ними электрон и дырка могут оставаться «вместе», формируя новую электрически нейтральную квазичастицу, похожую на атом водорода, которую называют экситоном (от лат. еxcite – возбуждаю). Такие частицы не влияют на электропроводность вещества, поскольку не обладают электрическим зарядом. Раз мер экситона составляет несколько параметров решетки и срав ним с типичными размерами наноструктур. Представление об экситоне введено в 1931 году Я.И. Френкелем для объяснения отсутствия фотопроводимости некоторых кристаллов: при по глощении света энергия расходуется не на создание носителей заряда, а на образование экситонов.

Простейшая модель опи сывает экситон как электрон и дырку, которые вращаются внутри решетки относительно общего центра масс под воз действием кулоновского при тяжения, как это показано на рис. 5.12. Экситон имеет свойства частицы, он спосо бен перемещаться по кри сталлу и имеет характерный оптический спектр. Рис. 5.12. Представление Существуют два основ- экситона в виде связанного состояния электронно-дыроч ных типа экситонов:

ной пары 1) экситоны с незначи тельным перекрытием волновых функций электронов и дырок, радиусы которых охватывают множество атомов кристалла. Такие системы, характерные для полупроводников, называются экситонами Ванье–Мотта. Они распространяются по кристаллу в виде волны, вызывая «вспле ски» в спектре поглощения (экситонный резонанс);

2) экситоны, радиус которых имеет порядок постоянной решетки, характерны в основном для изоляторов (экситоны Френкеля).

Энергия фотона, необходимая для создания экситона, мень ше энергии Е, необходимой просто для создания независимой электронно-дырочной пары в полупроводнике, поэтому полный процесс можно описать как создание экситона с его дальнейшим разделением на электрон и дырку. При этом второй процесс требу ет энергии, равной энергии связи экситона Еi. Поэтому, как пока зано на рис. 5.13, связанные состояния экситона, расположены в запрещенной зоне полупроводника, чуть ниже границы зоны проводимости.

Рис. 5.13. Связанные состояния экситона вблизи границы зоны проводимости При малых концентрациях экситоны ведут себя в кристалле подобно газу. Если создающее экситоны излучение является дос таточно мощным, то при больших концентрациях становится существенным их взаимодействие и возможно образование свя занного состояния двух экситонов – экситонной молекулы – би экситона. При критических концентрациях (зависящих от темпе ратуры) происходит «сжижение» экситонного газа, обладающего большой подвижностью в неоднородных полях.

Вопросы для самоконтроля 1. На какие группы по уровням осреднения свойств обыч но подразделяют конструкционные материалы?

2. Какие модели силового взаимодействия атомов в кри сталлической решетке вы знаете?

3. В чем состоит различие кристаллического и аморфного состояний в материалах?

4. Что называется энергией сублимации?

5. Какие типы кристаллических решеток вы знаете? Како вы их основные характеристики?

6. Что такое анизотропия?

7. Какие типы жидких кристаллов вы знаете?

8. Каковы основные дефекты кристаллического строения?

Чем отличается линейная дислокация от винтовой дислокации?

Что характеризует вектор Бюргерса?

9. Каковы особенности зонного энергетического спектра изолированных атомов?

10. Охарактеризуйте классификацию твердых тел по зон ной теории.

11. Какие процессы называют генерацией и рекомбинаци ей носителей тока в полупроводнике?

12. Механизмы собственной и примесной проводимости полупроводников.

13. Что характеризует уровень Ферми в энергетическом спектре кристалла?

14. Какая особенность движения носителей тока в кристалле под действием внешнего электрического поля учитывается введе нием эффективной массы электрона?

15. Что такое экситон, какие типы экситонов вам известны?

6. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ОПТИКИ 6.1. Электромагнитная природа света Для описания свойств света привлекают упрощенные мо дели, чтобы в первом приближении понять, как именно испуска ют свои лучи источники света, будь то Солнце или лазер. Свето вые лучи согласно квантовой теории могут восприниматься как прямолинейные траектории частиц света, или фотонов, исходя щих от источников видимого излучения. Но если попытаться, пользуясь точечной диафрагмой, получить резко ограниченный луч, то позади диафрагмы будут отмечены явления дифракции, вызывающие расходимость пучка относительно диаметра отвер стия. Поэтому резкий световой луч создать не удается. Это объ ясняется волновой моделью света. В принципе, корпускулярная и волновая модели могут быть объединены на уровне унифициро ванного теоретического описания, которое, однако, требует доста точно глубоких математических знаний. Для объяснения многих интересующих нас явлений вполне достаточно только волновой либо только корпускулярной модели – опыт показывает, какая из них наиболее приемлема в том или ином случае. Так, для пони мания поглощения и излучения света лучше прибегнуть к пред ставлению частиц, а для описания распространения света и явле ний интерференции можно привлечь волновое поле.

Волновая оптика описывает видимое излучение как попе речную электромагнитную волну, в которой периодически и с равной частотой возбуждается напряженность электрического поля Е и связанная с ним напряженность магнитного поля Н. Век торы Е, Н и направление распространения всегда взаимно орто гональны. На рис 6.1 представлены напряженности поля в опре деленный момент времени в зависимости от координаты места в направлении распространения.

Чтобы получить представление о пространственном рас пространении световых волн, рассматриваются их фазовые по верхности, или плоскости – например, места максимальных на пряженностей поля. Интервал между двумя соседними фазовы ми поверхностями составляет длину волны. При плоской вол не фазовые поверхности параллельны.

Рис. 6.1. Напряженность электрического (Е) и магнитного (Н) полей в световой волне в фиксированный момент времени.

Волна распространяется в направлении z Между частотой, длиной волны и скоростью распро странения с существует следующая зависимость:

c =. (6.1) В вакууме скорость света с = 2,998108 м/с. Для большин ства оптических явлений достаточно рассмотрения напряженно сти электрического поля. Напряженность поля световой волны не поддается прямому измерению. Вместо этого можно опреде лять интенсивность либо энергетическую освещенность I, вы ражаемую через временное среднее значение квадрата амплиту ды напряженности поля Е:

I = E2 µµ 0 0, (6.2) где 0 = 8,854 10–12 Ф/м – абсолютная диэлектрическая прони цаемость;

– относительная диэлектрическая проницаемость;

µ0 = 410–7 Гн/м – абсолютная магнитная проницаемость;

µ – относительная магнитная проницаемость. Горизонтальная черта над Е2 символизирует значение, осредненное по времени. Едини цей измерения напряженности электрического поля является В/м, а единицей измерения плотности мощности служит Вт/м2. Коэф фициент пропорциональности Z = µµ 0 0 обладает размерно стью сопротивления и обозначается поэтому как «волновое сопро тивление». Для вакуума и воздуха ( = 1, µ = 1) Z = 377 В/А.

В прозрачной среде свет распространяется медленнее, чем в вакууме. Скорость света в такой среде определяется как = c n. Постоянная вещества п именуется показателем прелом ления и выражается через относительную диэлектрическую и магнитную проницаемости среды:

n = µ. (6.3) При попадании света на границу раздела между двумя оп тическими средами с показателями преломления п1 и п2 углы падения 1 и преломления 2 связаны известным законом пре ломления (закон Снеллиуса):

n1 sin 1 = n2 sin 2, (6.4) из которого следует, что при возрастании угла падения увеличи вается и угол преломления. В случае падения луча из оптически более плотной среды в менее плотную (n1 n2) угол преломле ния достигает максимального значения 2 = 90°, т.е. луч после падения под предельным углом (1 = пр) на поверхность раздела сред будет распространяться по касательной к поверхности в точке падения. Из уравнения (6.4) следует, что sin пр = n2 n1. (6.5) Последующее увеличение угла падения приводит к отра жению луча. Описанное явление называют полным внутренним отражением, а угол, определяемый равенством (6.5), – предель ным углом полного внутреннего отражения. Например, на грани це стекло (n1 = 1,5), воздух (n2 = 1) пр = arcsin1 1,5 42°. Приме ры полного внутреннего отражения представлены на рис. 6.2.

Рис. 6.2. Схемы хода лучей в поворотных призмах и световоде при полном внутреннем отражении Простейшая волна, описываемая тригонометрическими функциями, такими как синус и косинус, называется гармониче ской волной (рис. 6.3):

Рис. 6.3. Распространяющаяся волна ( t z ), E = E0 cos (6.6) где Е0 – амплитуда волны;

z – направление ее распространения;

– расстояние между ее минимумами или длина волны. Аргу мент косинуса называется фазой волны. Продифференцировав постоянное значение фазы по времени, d d 2 = ( t z ) = 0, (6.7) dt dt получим скорость = dz dt, с которой перемещается точка посто янной фазы. Она называется фазовой скоростью волны. За время одного колебания в какой-то одной точке, например в точке z = (его называют периодом колебания Т), волна проходит расстояние, поэтому фазовая скорость = =, (6.8) T где – величина, обратная периоду, характеризующая число ко лебаний в единицу времени, и называется частотой волны.

В оптике и спектроскопии применяют волновое число k и круго вую (циклическую) частоту, определяемые выражениями, = 2.

k= (6.9) Через эти параметры можно выразить и фазовую скорость, = k, тогда уравнение, описывающее волну, принимает вид E = E0 cos ( t kz + 0 ), (6.10) где 0 – начальная фаза волны при t = 0 и z = 0.

Таким образом, световые волны можно описать скалярным уравнением (6.10) в направлении их распространения z. Для ско рости света, с 3108 м/с, и средней длины волны видимого света, = 0,55 мкм, частота видимого света c = = 6 1014 Гц. (6.11) Если колебания напряженности электрического поля E про исходят в одной плоскости, то световая волна обозначается как линейно-поляризованная, а плоскость Еz – как плоскость поляри зации света. Свет большинства источников (Солнца, ламп накали вания) не поляризован и может трактоваться как статистическая смесь волн со всеми возможными направлениями поляризации.

Согласно квантовой теории свет демонстрирует как свой ства волн, так и свойства частиц. На такую двойственность ука зывают и экспериментальные наблюдения. В корпускулярном описании свет состоит из квантов, или фотонов с энергией W, движущихся со световой скоростью с.

W = h = hc/. (6.12) Здесь h = 6,62610–34 Джс есть постоянная Планка. В ядерной физике и физике лазера энергия фотона часто указывается не в джоулях, а в электрон-вольтах (эВ), причем 1 эВ показывает энергию (W = eU, e = 1,602·10–19 Ас), генерируемую электро ном при ускорении его напряжением в 1 вольт (В).

Объемная плотность энергии [Дж/м3] в световой волне выражается через объемную плотность фотонов Ф [м–3], а интен сивность – через плотность потока фотонов ф [м–2с–1]:

= h Ф, I = h ф. (6.13) Видимый свет бывает разного цвета, причем эти цвета мо гут различаться по частоте или длине волн. К видимому диа пазону в коротковолновой области примыкает ультрафиолетовый (УФ)-диапазон, а в длинноволновой – инфракрасный (ИК)-диапа зон (табл. 6.1 и 6.2). Солнечный спектр имеет свой максимум в видимой области и примерно соответствует излучению черного тела с температурой 6000 К (рис. 6.4).

Таблица 6. Длины волн (), частота () и энергия фотонов (h) электромагнитного излучения, Гц h Гамма-излучение до 500 пм 24,8 кэВ до до 6 Рентгеновское излучение до 50 нм 24,8 эВ Ультрафиолетовое излучение до 400 нм 3,1 эВ до 7, Видимое излучение до 700 нм 1,77 эВ до 4, Инфракрасное излучение до 100 мкм 12,4 мэВ до Микроволны (СВЧ) до 1 см 124 мкэВ до Радиоволны до 1 км 1,24 нэВ до Примечание. Указаны ориентировочные численные значения облас ти спектра.

Таблица 6. Длины волн, частота и энергия фотонов в диапазоне лазерного излучения, 1014 Гц, нм h, эВ Вакуумный УФ-диапазон 100–200 30–15 12,4–6, Дальний УФ-диапазон 200–280 15–10,7 6,2–4, Средний УФ-диапазон 280–315 10,7–9,5 4,4–3, Ближний УФ-диапазон 315–380 9,5–7,9 3,9–3, Свет (видимое излучение) 380–780 7,9–3,9 3,3–1, Ближний ИК-диапазон 780–3000 3,9–1,0 1,6–0, Средний ИК-диапазон 3000–50000 1,0–0,06 0,4–0, Дальний ИК-диапазон 50000–1 мм 0,0–0,003 0,025–0, Рис. 6.4. Солнечный спектр в сравнении с излучением абсолютно черного тела при 6000 К:

1 – спектр без атмосферы;

2 – спектр с атмосферой воздуха 6.2. Основные явления волновой оптики Интерференция При суперпозиции (сложении) нескольких световых волн их энергия перераспределяется в пространстве, при этом волно вое поле будет содержать периодические светлые и темные уча стки интенсивности. Это явление называется интерференцией (от лат. inter – между и ferentis – несущий, переносящий).

Рассмотрим суперпозицию двух монохроматических пло ских волн, исходящих из одного источника с разностью фаз 0.

E1 = E0 cos ( t kz ), (6.14) E2 = E0 cos ( t kz + 0 ).

При сложении двух волн результирующее колебание так же происходит на частоте и имеет некоторую амплитуду Е.

E = E1cos ( t kz1 ) + E2 cos ( t kz2 ). (6.15) При этом интенсивность света, пропорциональная квадра ту амплитуды, имеет вид I = E12 + E2 + 2 E1 E2 cos ( k ) = I1 + I 2 + 2 I1 I 2 cos ( k ), (6.16) где = z2 – z1 – оптическая разность хода лучей. При = m, m = 1, 2, … имеют место максимумы (усиливающая интерфе ренция), а при = (m+1/2), m = 1, 2, … – минимумы (ослаб ляющая интерференция). Таким образом, если средний cos ( k ) постоянен со временем, то интерференция имеет место с тем или иным результатом суперпозиции, определяемым его значе нием, изменяющимся в пределах от –1 до +1. Интенсивность света будет изменяться в пределах от I max = ( E1 + E2 ) I1 + I до I min = ( E1 E2 ) I1 + I 2 (рис. 6.5).

Рис. 6.5. Распределение интенсивности света при двухлучевой интерференции Такие волны называются когерентными. Это весьма жест кое требование к когерентности не имеет места в случае реаль ных волн, испускаемых реальными источниками, так как излуча тели света – атомы – немонохроматические источники. Их излу чение в пределах макроисточников света (искусственных или естественных) не согласовано по фазам, а сами источники имеют конечные размеры. Немонохроматичность источников и их про тяженность ведут соответственно к понятиям временной и про странственной когерентности, а в целом – к пространственно временной когерентности, которая будет обсуждаться ниже.

Дифракция Другим явлением, возможным даже с одной световой вол ной, является дифракция (лат. diffractus преломленный) – оги бание волной препятствий, встречающихся на ее пути, или, в более широком смысле, любое отклонение распространения волн вблизи препятствий от законов геометрической оптики.

Дифракционные явления присущи всем волновым процес сам, но особенно отчетливо проявляются лишь в тех случаях, когда длины волн излучений сопоставимы с размерами препятствий.

Явление дифракции можно объяснить с помощью принципа Гюйгенса, в соответствии с которым плоский фронт волны пред ставляется совокупностью фиктивных источников (рис. 6.6), каж дый из которых сам излучает сферическую волну. Распростране ние этих волн на малое расстояние дает новый волновой фронт.

В результате плоский волновой фронт искривляется, последую щие фронты приобретают все большую кривизну и, наконец, волновой фронт становится сферическим, а волна – расходящей ся. Принцип Гюйгенса не объясняет появление луча света.

Рис. 6.6. Построение Рис. 6.7. Зонная пластинка Гюйгенса Френеля Чтобы объяснить прямолинейное распростанение света, принцип Гюйгенса был развит Френелем, который предположил, что световая волна, возбуждаемая каким-либо источником света, может быть представлена как результат интерференции когерент ных вторичных волн, «излучаемых» фиктивными источниками.

При делении сферического фронта волны на зоны, вторичные вол ны которых находятся в противофазах, результатом интерферен ции является фокусировка света в виде луча. Пластинкой с зонами Френеля (рис. 6.7) можно усиливать или ослаблять источник света, блокируя светлые либо темные зоны.

Принцип Ферма Главной чертой геометрической оптики, которая исследу ет световые лучи в виде прямых линий, является то, что они движутся по путям, соответствующим кратчайшему времени пробега между источником и местом назначения. Это утвержде ние является принципом наименьшего времени, предложенным в 1657 году французским математиком Пьером Ферма.

Возникает вопрос, откуда свет, как кажется, заранее знает путь, на прохождение которого будет затрачено наименьшее вре мя? Если он начал двигаться по неверному пути, не будет ли более экономным по времени продолжить движение, чем возвращаться к источнику и начинать сначала?

Волновая теория света приходит на помощь особо элегант ным способом. Предположим, что мы рассматриваем произволь ный путь между двумя заданными точками и представляем себе волну, извивающуюся по этому пути (рис. 6.8). На верхней части рисунка мы видим искривленный путь между двумя фиксирован ными точками и другой искривленный путь, близкий к нему. На этих путях нарисованы волны с одинаковой длиной. Хотя они начинают путь с одной и той же амплитудой, но когда достигают конечной точки, их амплитуды сильно различаются. В пункте назначения гребни и впадины волн, прибывших этими разными путями, уничтожают друг друга: эта взаимная аннигиляция назы вается деструктивной интерференцией. Однако существует один путь (на нижней части рис. 6.8), для которого различие между гребнями соседних волн столь мало, что они не унич тожают, а усиливают друг друга: это взаимное усиление назы вается конструктивной интеференцией. Пути, на которых интер ференция конструктивна, очень близки к прямой линии, в об щем случае это пути с наи меньшим временем пробега между источником и пунктом назначения.

Свет не знает заранее, какой из путей окажется путем с наименьшим временем про бега: он испытывает все траек тории, но только на путях, очень близких к пути с наи Рис. 6.8. Схемы движения волны меньшим временем пробега, из начальной в конечную точку волны не гасят друг друга. Деструктивная и конструктивная ин терференции становятся тем более точными, чем короче длина волны света, и только геометрическая прямая линия выживает при бесконечно малой длине волны, которая и является тем пре делом, в котором физическая (волновая) оптика становится гео метрической оптикой. Механизм интерференции дает ясное объ яснение принципу наименьшего времени Ферма.

Поскольку в реальных вол нах излучателями света являются атомы – немонохроматические источники, излучение которых не согласовано по фазам, резуль тирующую интерференцию мно жества волн с различными дли нами можно представить в виде волнового пакета (цуга). Этот Рис. 6.9. Представление цуг (рис. 6.9) является результа фотона в виде волнового том сложения (суперпозиции) пакета множества волн с различными длинами, каждая из которых соответствует определенному им пульсу. Эти волны, складываясь там, где их гребни совпадают, об разуют пик реальной волновой функции и гасят друг друга там, где их гребни совпадают со впадинами. Волновой пакет, образованный суперпозицией множества волн с различными длинами может быть достаточно четко зафиксирован в определенной области про странства, хотя мы ничего не можем сказать о том, какое из мно жества колебаний будет преобладать. Этот волновой пакет, кото рый движется подобно классической частице, обладающей им пульсом, называется фотоном.

Групповая скорость Рассмотрим сложение двух волн, отличающихся только значениями волнового числа k и круговой частоты. Полное электрическое поле, создаваемое этими волнами, распростра няющимися в одном направлении, имеет вид E = E cos ( t kz ) + E cos ( + ) t ( k + k ) z. (6.17) В результате получаем волновой пакет, который моду лируется (ограничивается по амплитуде) сомножителем cos ( t kz ) 2, являющимся огибающей функцией дви жущейся волны. Эта огибающая функция тоже является волной и имеет скорость г = k, (6.18) называемую групповой скоростью волны. В пределе малых при ращений и k групповая скорость выражается производной г = d dk. (6.19) Уравнение (6.19) справедливо и для более общего случая, когда результирующая волна составлена из множества волн с раз личными частотами, изменяющимися в узком диапазоне. В этом случае огибающая может оказаться импульсной функцией, а не косинусом. Тогда групповой скоростью будет скорость распро странения этого импульса (см. рис. 6.9).

Отметим отличие групповой скорости от фазовой скоро сти (6.8). Если значение групповой скорости ограничено скоро стью света, то фазовая скорость растет с увеличением частоты и может превосходить скорость света без нарушения принципа относительности. Такой реальный случай может произойти для фазовой скорости высокочастотной моды оптического волокна.

Групповой показатель преломления Рассмотрим среду с дисперсией, в которой показатель пре ломления зависит от волнового числа: n = n(k). Поскольку фазо вая скорость = c n, а = k, то = ck n ( k ). (6.20) Групповую скорость в соответствии с формулой (6.19) най дем дифференцированием функции (6.20):

c k dn k dn d г = = 1 = 1. (6.21) n n dk n dk dk В среде с дисперсией dn dk 0 и фазовая скорость = c n не равна групповой скорости.

Групповой показатель преломления nг можно определить из соотношения nг = c г или с учетом (6.21) из соотношения k dn nг = n 1. (6.22) n dk В большинстве случаев групповой показатель преломления больше обычного, его значения зависят от частот волнового пакета.

Когерентность Когерентностью называется согласованное протекание во времени и пространстве нескольких колебательных или волно вых процессов.

Условию когерентности удовлетворяют монохроматиче ские волны – неограниченные в пространстве волны одной опре деленной и строго постоянной частоты ( = const).

Реальные световые волны не являются строго монохрома тическими, имеют разброс круговой частоты. В силу фунда ментальных физических причин излучение всегда имеет стати стический характер. Каждый атом излучает относительно ко роткие вспышки или волновые пакеты длительностью t 10–8 с.

Если атом возбудить несколько раз, то он может излучить не сколько последовательных волновых пакетов. Временные ин тервалы между их появлениями могут быть велики по сравне нию с их длительностью. Фазы различных волновых пакетов не связаны друг с другом и не дают интерференционной картины.

Время когерентности tк, при котором наблюдается интер ференция, зависит от разброса круговой частоты.

tк = 1. (6.23) Условие, при котором время когерентности не может пре вышать время излучения (tк t), является условием временнй когерентности.

При переносе волны в пространстве фаза колебаний со храняется только за время когерентности, за это время волна распространяется в вакууме на расстояние lк = сtк, называемое длиной когерентности (длиной волнового пакета) – расстояни ем, при прохождении которого две или несколько волн утрачи вают когерентность.

Условие, при котором оптическая разность хода не может превышать длину когерентности, называется условием простран ственной когерентности.

lк. (6.24) Для источника света конечных размеров длина когерент ности характеризуется максимальным поперечным направлени ем распространения волны – расстоянием, на котором возможно проявление интерференции.

lк, (6.25) где длина волны;

угловой размер источника.

Так, для излучения Солнца ( = 0,5 мкм), которое с Земли характеризуется угловым размером = 10–2 рад, lк = = 0,5 106 102 = 0,05 мм. При такой малой длине когерентно сти интерференция солнечных лучей не наблюдается глазом, разрешающая способность которого 0,1 мм.

6.3. Основные явления квантовой оптики Атомы состоят из положительного ядра и электронной оболочки. Заряд атомного ядра (атомный номер) равен числу электронов, так что атом обычно является электрически ней тральным. Каждый электрон движется в электрическом (куло новском) поле атомного ядра, которое частично экранируется другими электронами.

Молекулы состоят из нескольких атомных ядер и одной электронной оболочки, причем отдельные электроны могут быть отнесены к определенному ядру атома или равномерно распределяются по всей молекулярной зоне. Энергетические состояния молекул, как и в случае атомов, выражаются через электронные возбуждения, но дополнительно возникает еще энергия колебаний и вращений.

Во-первых, атомы в молекуле могут колебаться относи тельно своего равновесного положения, и, во-вторых, сама мо лекула может вращаться вокруг основных инерциальных осей.

При этом общая энергия молекулы складывается из электронной энергии, колебательной энергии и вращательной энергии.

Многоатомные молекулы обнаруживают разные формы ко лебаний. Это можно объяснить на примере линейной, симмет ричной, трехатомной молекулы углекислого газа СО2 (рис. 6.10).

Для молекулы СО2 возможны три основных формы колебаний.

Каждое колебание является квантованным и способно существо вать независимо от других форм колебаний. Относительно про стая молекула СО2 с небольшим числом атомов находит приме нение в газовых инфракрасных и ультрафиолетовых лазерах.

Рассмотрим теперь химическую связь молекул на основе системы двух атомов, например Н и Сl. Эти атомы взаимно при тягиваются, образуя молекулу хлороводорода НСl, причем между ними устанавливается определенное расстояние (межъядерный интервал) r0 (рис. 6.11, а). При уменьшении этого расстояния атомы отталкиваются, при его увеличении – притягиваются.

Рис. 6.10. Схемы колебаний молекулы СО2:

1 – продольные симметричные;

2 – изгибные;

3 – продольные асимметричные Рис. 6.11. Кривая потенциала X (а) дает схематическое представ ление о потенциальной энергии молекулы в основном состоянии в зависимости от межъядерного интервала. Энергия связи состав ляет ЕВ. Кривые потенциала электронно-возбужденных состояний обозначены как А, В, С и т.д.;

колебательные уровни (б) имеют обозначения 0, 1, 2,..., на них отображены пространственные распре деления вероятности пребывания W. Переходы осуществляются преимущественно без изменения радиуса ядра между колебатель ными состояниями с максимальными значениями W Кривая потенциала X на рис. 6.11, а отображает энергию взаимодействия (потенциальную энергию) двухатомной моле кулы в зависимости от межъядерного интервала r. Эта характе ристика демонстрирует свой минимум при r0. Для разрушения молекулярной связи необходимо соответствующим образом разделить атомы, а для этого требуется энергия связи ЕB, пока зывающая глубину так называемой потенциальной ямы. Кривая X относится к основному состоянию электронов. Точно так же, как и в случае атомов, электроны могут возбуждаться с перехо дом на более высокие орбиты. Тогда при повышенных энергиях получаются другие кривые потенциала. Когда молекула перево дится из основного состояния в возбужденные состояния, изме няется межъядерный интервал (r1, r2, r3 и т.д.) и, соответственно, энергия связи.

В качестве условных обозначений используются: X для элек тронного основного состояния, А, В... для возбужденных состоя ний. При переходах электронов с вышележащего уровня на ниже лежащий электронный уровень возникает излучение.

Наряду с электронной энергией молекулы в результате движения ядра появляются две энергетических составляющих.

Во-первых, атомы в молекуле могут колебаться относительно своего равновесного положения и, во-вторых, сама молекула может вращаться вокруг основных инерциальных осей. При этом общая энергия молекулы складывается из электронной, колебательной и вращательной энергии.

Электронная энергия составляет от 1 до 20 эВ, колеба тельная энергия от 0,5 до 10–2 эВ, в то время как вращательная энергия будет менее 10–2 эВ. Схема уровней молекулы, таким образом, несколько сложнее схемы уровней атомов. Как видно из рис. 6.11, б, к каждому электронному уровню X, А, В, С,... от носится несколько эквидистантных колебательных уровней, над которыми создаются затем вращательные уровни. Так же как электронная энергия, колебательная и вращательная энергия квантуется.

Молекулы могут возбуждаться в разные вращательно колебательные уровни (см. рис. 6.11, б) с последующим перехо дом в нижележащие уровни, при этом происходит излучение.

Здесь возможны многочисленные переходы между разными уровнями – электронными, вращательными или колебательными, а длина волны возникающего излучения находится в широком диапазоне спектра от ультрафиолетового до инфракрасного.

Вопросы для самоконтроля 1. Представление света в виде электромагнитной волны, понятие интенсивности света, физический смысл коэффициента преломления оптической среды.

2. Закон преломления света, явление полного внутреннего отражения.

3. Что характеризуют частота, длина волны света? В чем заключается явление поляризации света?

4. Свет как поток фотонов, плотность потока фотонов, энергия кванта света.

5. Приведите примеры длин волн, частот, энергий кванта для оптического диапазона спектра электромагнитного излучения.

6. В чем состоит явление интерференции, пространствен но-временной когерентности? Объясните, почему интерферен ция света не наблюдается невооруженным глазом.

7. Принцип Ферма, явления конструктивной и деструк тивной интерференции. Представление фотона в виде волново го пакета.

8. Объясните различие между групповой и фазовой ско ростью света. От чего зависит групповой показатель прелом ления среды?

9. Перечислите формы колебаний возбужденной молекулы.

10. Объясните механизм квантовых явлений поглощения и излучения энергии сложной молекулы.

7. ЭЛЕМЕНТЫ НЕЛИНЕЙНОЙ ОПТИКИ 7.1. Механизмы оптической нелинейности Характер взаимодействия интенсивного излучения с вещест вом становится нелинейным (по напряженности внешнего поля ) и многофотонным (по числу фотонов, поглощаемых в элементар ном акте взаимодействия). Нелинейные явления в сильных элек тромагнитных полях возникают не в результате нарушения прин ципа суперпозиции для электромагнитного поля, а в результате влияния электромагнитного поля на поляризованность среды.

В современной оптике видное место занимают явления, связанные с нелинейностью отклика вещества на световое поле. Это такие явления, как двухфотонное или многофотон ное поглощение света, оптический пробой среды, вынужден ное рассеяние света, самофокусировка световых пучков, самомодуляция импульсов, удвоение или утроение частоты света и т.п. При всем многообразии нелинейно-оптических явлений можно выделить некоторые общие черты, присущие каждому из них.

Во-первых, это сильная зависимость от интенсивности света.

Как правило, нелинейно-оптический эффект становится заметным лишь при достаточно большой интенсивности света. Неслучайно нелинейная оптика появилась лишь после создания лазера. Нели нейная оптика – это оптика сильных световых полей, оптика мощ ного лазерного излучения.

Во-вторых, в нелинейно-оптических процессах возникают новые спектральные компоненты поля, различные световые волны сильно взаимодействуют между собой, между ними про исходит энергообмен, вплоть до полного преобразования одной волны в другую. Поэтому для нелинейных эффектов невозмож но применение принципа суперпозиции, состоящего в том, что раз личные световые волны, отличающиеся частотой, направлением распространения, поляризацией, распространяются и взаимодейст вуют со средой независимо друг от друга.

Основными уравнениями, описывающими оптическое излучение в линейной либо нелинейной среде, являются урав нения Максвелла. В этих уравнениях вектор электрической индукции D = E + 4P, (7.1) где P – вектор поляризации среды, равный полному дипольному моменту единицы объема среды;

напомним, что дипольный мо мент элементарного диполя равен произведению величины за ряда электрического диполя (пары разноименных электрических зарядов) на расстояние между ними. В изотропной среде векто ры D и E однонаправлены (коллинеарны), D = E, (7.2) где – скалярная диэлектрическая проницаемость среды. В ани зотропных средах направления векторов D и E могут различаться.

В оптике вводится характеристика восприимчивости (поля ризуемости) оптической среды, характеризующая отклик (по ляризацию) среды на внешнее электрическое поле. В изотропных линейных средах вектор поляризации прямо пропорционален на пряженности внешнего электрического поля, P = E. (7.3) Известны три типа поляризуемости среды:

– электронная (рис. 7.1), обусловленная деформацией (вы тягиванием) орбиты электрона в атоме под действием кулонов ской силы;

при этом характерное время отклика среды на изме нение внешнего электрического поля около 10151014 с;

– ионная, обусловленная смещением тяжелых ионов в мо лекуле;

время отклика 10131011 с;

– ориентационная (рис. 7.2), вызванная изменением ори ентации (поворотом) диполей молекул во внешнем электриче ском поле;

время отклика среды порядка 1010 с.

Рис. 7.1. Схема электронной Рис. 7.2. Схема ориентационной поляризации молекулы поляризации молекулы В линейной оптике при малых значениях мощности опти ческого излучения в среде скалярные коэффициенты диэлектри ческой проницаемости и поляризуемости среды постоянны и связаны соотношением = 1 + 4, (7.4) а в анизотропном диэлектрике направления векторов D и Е могут различаться:

Di = Ei + 4 ik Ek, (7.5) k = при этом компоненты тензоров диэлектрической проницаемости и поляризуемости связаны соотношением ik = ik + 4 ik, (7.6) где символ Кронекера ik = 0 при i k и 1 при i = k.

При больших мощностях излучения эти коэффициенты уже зависят от напряженности E электрического поля электромагнит ной волны, при этом в общем случае анизотропной среды Pi = ik ( E )Ek. (7.7) k = Функцию ik(E) удобно представить в виде ряда по степе ням E:

3 3 ik ( E ) = ik + ikj E j + ijkm E j Em +... (7.8) j =1 j =1 m = Первое слагаемое этого ряда (тензор 2-го ранга) описывает линейную восприимчивость среды, вторая сумма – квадратичную восприимчивость (тензор 3-го ранга) и третья, двойная сумма, – кубичную восприимчивость (тензор 4-го ранга). В типичных оп тических средах, например в кварцевых стеклах и нелинейных кристаллах, порядок величин тензоров следующий:

ik 1, ikj 1012 1011 м/B, ijkm 10–22 – 10–21 (м/B)2.

Выражение (7.7) для произвольной компоненты вектора электрической поляризации принимает вид 3 3 3 3 3 Pi = ik Ek + ikj Ek E j + ikjm Ek E j Em +... (7.9) k =1 k =1 j =1 k =1 j =1 m = Три группы слагаемых в приведенном выражении описы вают, соответственно, линейную, квадратичную и кубичную поля ризации среды. Нелинейные оптические среды подразделяются на квадратично-нелинейные и кубично-нелинейные. В кубично-нели нейных средах – в изотропных газах и жидкостях, а также в кри сталлах, обладающих центром симметрии, тензор нелинейной восприимчивости ikj третьего ранга равен нулю. При этом нели нейная поляризуемость среды пропорциональна третьей степени напряженности электрического поля электромагнитной волны в среде (рис. 7.3, а).

Для таких сред характерен квадратичный, по влиянию электрического поля на показатель преломления среды, элек трооптический эффект Керра, объясняющий возникновение двойного лучепреломления под действием внешнего электриче ского поля. В квадратично-нелинейных средах компоненты тен Рис. 7.3. Зависимость величины поляризации Р от напряженности E электрического поля: а – в кубично нелинейной среде;

б – в квадратично-нелинейной среде зора ikj 0, и наибольший вклад в оптическую нелинейность вно сит именно квадратичная поляризуемость (рис. 7.3, б). В таких кристаллах имеет место пьезоэлектрический эффект (связываю щий механическую деформацию кристалла и его поляризацию).

В квадратично-нелинейных средах наблюдается линейный, по влиянию электрического поля на показатель преломления среды, электрооптический эффект Поккельса, следствием которого яв ляется двойное лучепреломление в кристаллах, при котором вхо дящий в кристалл луч света на выходе из кристалла раздваивает ся на обыкновенный и необыкновенный лучи.

7.2. Вынужденное рассеяние света Случайные изменения плотности среды, обусловленные тепловыми движениями молекул (тепловые акустические волны), рассеивают световую волну и модулируют ее по частоте, при этом возникают сателлиты с частотами, равными сумме и разно сти частот световой волны и тепловых акустических колебаний.

При увеличении интенсивности падающего излучения выше порогового значения происходит следующее. Под дейст вием электрического тока из-за явления электрострикции возни кают импульсы избыточного давления, достигающие в поле ла зерного луча десятков тысяч атмосфер. Возникает акустическая волна давления (гиперзвук, 1010 Гц), изменяющая показатель преломления по закону бегущей волны. Эти изменения показа теля преломления образуют в среде периодическую решетку, на которой и происходит рассеяние световой волны. При этом ин тенсивность сателлитов становится сравнимой с интенсивно стью падающей волны, а количество их возрастает. Описанный эффект называется вынужденным рассеянием Мандельштама– Бриллюэна. Спонтанное рассеяние света на тепловых акустиче ских волнах было рассмотрено Бриллюэном еще в 1922 году. (Од новременно с Бриллюэном и независимо от него рассеяние света в твердых телах теоретически исследовал Л.И. Мандельштам.) Вынужденное рассеяние, когда акустическая волна, рассеивающая свет, сама возбуждается этим светом, было открыто в 1964 г.

При достаточно больших интенсивностях падающего излу чения нелинейная среда может стать генератором звука со свето вой накачкой. С помощью лазеров удается возбуждать мощные (до 10 кВт) гиперзвуковые колебания во многих жидкостях и твердых телах.

При рассеянии интенсивного лазерного излучения в жид костях и кристаллах, помимо описанных выше боковых спек тральных компонент, обнаруживаются компоненты с частотами, в точности кратными частоте падающего излучения (двукрат ными, трехкратными и т.д.), называемые оптическими гармони ками. В некоторых кристаллах эти гармоники могут составлять до 50 % рассеянного излучения. Например, если направить красное излучение рубинового лазера (0,69 мкм) на кристалл дигидрофосфата калия, то на выходе можно получить невиди мое ультрафиолетовое излучение (0,345 мкм).

7.3. Самофокусировка Известно, что первоначально параллельный пучок света по мере распространения в среде расплывается за счет дифракцион ных явлений. Это справедливо при малых интенсивностях света, пока еще среда остается линейной. С увеличением мощности све тового пучка его расходимость начинает уменьшаться. При неко торой критической мощности пучок может распространяться, вообще не испытывая расходимости (режим самоканализации).

При мощности, превышающей критическую мощность, пучок излучения скачком сжимается к оси и сходится в точку на неко тором расстоянии от места входа. Происходит процесс самофо кусировки.

Физические причины этого эффекта заключаются в изме нении показателя преломления среды в сильном световом поле.

Среда в зоне пучка становится оптически неоднородной;

пока затель преломления среды определяется теперь распределением интенсивности световой волны. Это приводит к явлению нели нейной рефракции, т.е. периферийные лучи пучка отклоняются к его оси в зону с большей оптической плотностью. Таким обра зом, нелинейная рефракция начинает конкурировать с дифрак ционной расходимостью. При взаимной компенсации этих про цессов и наступает самоканализация, переходящая в самофоку сировку при превышении критической мощности пучка.

Процесс самофокусировки выделяется среди прочих нелиней ных эффектов тем, что он обладает «лавинным» характером.

Действительно, даже малое увеличение интенсивности в неко тором участке светового пучка приводит к концентрации лучей в этой области, а следовательно, и к дополнительному возраста нию интенсивности.

Отметим, что критические мощности самофокусировки от носительно невелики (для нитробензола – 25 кВт, для некоторых сортов оптического стекла – 1 Вт), что создает реальные предпо сылки использования описанного эффекта для передачи энергии на значительные расстояния.

Самофокусировка – это явление сжатия апертурно-ограни ченного пучка света в кубичной нелинейной среде, которое сопро вождается увеличением плотности мощности излучения в попе речном сечении распространяющегося излучения и образованием нитевидных волноводных каналов в такой среде.

Для кубичной ( = 0, 0) нелинейной среды характерна следующая зависимость мгновенного показателя преломления n(t) от напряженности E(t) электрического поля распростра няющейся волны:

n ( t ) = n0 + n2 E ( t ).

(7.10) Распределение мощности излучения в поперечном сече нии светового пучка приблизительно соответствует функции с максимумом ее значения в центре пучка. При превышении по рогового значения мощности показатель преломления нелиней ной среды в центре пучка возрастает, а к периферии пучка плав но уменьшается.

В результате среда рас пространения становится по добной положительной гра диентной линзе и преобразует изначально плоский волновой фронт световой волны в схо дящийся (рис. 7.4).

Рис. 7.4. Преобразование световой Явление самофокуси волны в сходящуюся при ровки вследствие чрезвычай самофокусировке но высокой плотности мощ ности излучения в канале распространения нередко сопровож дается необратимыми явлениями – оптическим пробоем среды либо интенсивным поглощением или рассеянием света на де фектах структуры и инородных примесях.

7.4. Нелинейные эффекты в волоконных световодах Возникновение нелинейных эффектов в оптических волокон ных световодах связано с индуцированной поляризацией P элек трических диполей, которая уже не является линейной, а удовле творяет более общему соотношению P = 0 ( 1 E + 2 EE + 2 EEE +...), (7.11) где 0 – диэлектрическая проницаемость вакуума, j (j = 1, 2,...) – восприимчивость j-го порядка. Главный вклад в P вносит ли нейная восприимчивость 1, она определяет показатель прелом ления n. С восприимчивостью второго порядка 2 связаны такие эффекты, как генерация второй гармоники и генерация суммар ной частоты. Однако эта восприимчивость ненулевая только для сред, в которых на молекулярном уровне отсутствует симметрия инверсии. Поскольку в кварцевых стеклах молекула SiO2 обла дает центром симметрии, 2 = 0. Поэтому в оптических светово дах не могут иметь место эффекты второго порядка. Тем не ме нее, слабые нелинейные эффекты второго порядка могут возни кать из-за примесей внутри сердцевины.

Если на ранней стадии развития волоконно-оптических линий связи (ВОЛС) единственными проблемами являлись по гонные оптические потери и волоконно-оптическая дисперсия, то сейчас на первое место стали выходить проблемы, связанные с нелинейными эффектами, особенно остро проявляющимися при передаче высокоскоростной цифровой информации.

В современной технике ВОЛС известно несколько механиз мов нелинейности, возникающей в оптоволокне. Наибольший вклад в искажение передаваемой информации вносит изменение показателя преломления материала световода в зависимости от оптической мощности пропускаемого сигнала (рис. 7.5).

Зависимость показателя преломления от интенсивности приводит к множеству нелинейных эффектов. Два наиболее ши роко изученных нелинейных эффекта: фазовая самомодуляция и фазовая кросс-модуляция.

Фазовая самомодуляция обусловлена самонаведенным на бегом фазы, который оптическое поле приобретает при распро странении в волоконном световоде.

Рис. 7.5. Зависимость показателя преломления кварца от оптической мощности излучения Фазовая кросс-модуляция обусловлена нелинейным набе гом фазы оптического поля, который наведен другим полем на другой длине волны, распространяющимся совместно.

Другой класс нелинейных эффектов вызван вынужденным неупругим рассеянием, при котором оптическое поле передает часть своей энергии нелинейной среде. В эту категорию попада ют два важных нелинейных эффекта;

оба они связаны с возник новением колебательных мод кварца. Это эффекты вынужденно го комбинационного рассеяния (ВКР) и вынужденного рассеяния Мандельштама–Бриллюэна (ВРМБ).

Явление ВКР света было открыто и объяснено в 1962–1963 го дах. Оно послужило толчком к изучению вынужденного рассея ния других видов. При пропускании через кристалл (сапфира или кварца) мощного лазерного излучения в кристалле возбуждалась акустическая волна и одновременно генерировалось оптическое излучение. И акустический, и рассеянный оптический лучи ис пускались в строго определенных направлениях и возникали только при условии, когда мощность лазера превышала опреде ленное пороговое значение.

Таким образом, оптический сигнал рассеивается и смеща ется в область более длинных волн. Если при ВРМБ спектр сти мулированного излучения узкий (десятки МГц) и смещен в длин новолновую сторону на ~10 ГГц, то при ВКР спектр стимулиро ванного излучения широкий (~7 ТГц) смещен в длинноволновую сторону на величину порядка ~10 ТГц. При схожести ВРМБ и ВКР основное различие между этими эффектами состоит в том, что в ВКР принимают участие оптические фононы (кванты коле баний атомов кристаллической решетки), тогда как в ВРМБ – акустические.


В ВОЛС при достижении входной мощности, равной по рогу ВРМБ, может начаться интенсивное рассеяние света в об ратном направлении, приводящее к деградации качества связи.

Поэтому уровень передаваемой мощности всегда должен быть меньше этого порога.

Из-за нелинейных оптических эффектов возникают фун даментальные ограничения по скорости передачи информации.

Практическим пределом следует считать скорость в 10 Тбит/с.

Для увеличения скоростей информационных потоков более ра циональным является увеличение числа оптических жил в воло конном кабеле.

7.5. Оптические солитоны Для большинства оптических материалов в видимом диа пазоне показатель преломления n растет с частотой. Это явление называется нормальной дисперсией (от лат. dispergo – рассеи ваю) показателя преломления. Вблизи полос поглощения света наблюдается уменьшение n с частотой – аномальная дисперсия.

Явление дисперсии в видимом диапазоне объясняется реакцией внешних валентных электронов. На частоте поглощения света они начинают осциллировать в резонансном режиме, как пока зано на рис. 7.6, и по мере дальнейшего увеличения частоты пе рестают давать отклик. После достижения резонанса n снова начинает возрастать и одновременно возникают потери интен сивности света, вызванные его поглощением.

Рис. 7.6. Явление резонанса В области аномальной дисперсии особенно ярко проявля ются нелинейные свойства оптических световодов. Здесь могут существовать солитоны, образования, обусловленные совмест ным действием дисперсионных и нелинейных эффектов. Термин «солитон» (от англ. solitary wave – уединённая волна) относится к специальному типу волновых пакетов, которые могут распро страняться на значительные расстояния без искажения своей формы и сохраняются при столкновениях друг с другом;

во мно гом они ведут себя подобно частице.

Теория солитонов тесно связана с явлением модуляцион ной неустойчивости, которая в волоконной оптике наблюдается в области аномальной дисперсии (вблизи полосы поглощения вещества, где наблюдается локальное уменьшение показателя преломления с частотой). Совместное действие дисперсии груп повых скоростей и нелинейных эффектов в световоде в области отрицательных дисперсий является одной из основных причин, которая объясняет возникновение оптических солитонов.

Для волокна с положительной дисперсией ее влияние сво дится к расширению спектра и расплыванию импульса со време нем. Отрицательная же дисперсия среды оказывает нестандарт ное влияние: световой импульс сначала несколько расширяется, затем стабилизируется, а сам спектр импульса сужается. Особый интерес к солитонам обусловлен тем, что это единственный слу чай стационарной волны, основная энергия которой заключена в конечной области пространства. При взаимодействии друг с дру гом они не разрушаются и не рассеиваются.

Оптические солитоны нашли применение по крайней мере в трех областях:

– при создании солитонных лазеров;

– при создании солитонных линий связи.

– в оптических устройствах цифровой обработки ин формации.

Основная идея солитонных лазеров – использование воло конного световода для осуществления синхронной подачи части энергии обратно в резонатор лазера, работающего в режиме синхронизации мод. Световод изменяет форму импульса, фор мируя солитон. После нескольких циклов формируется стацио нарное состояние, в котором импульсы являются солитонами световода. Длительностью импульса можно управлять, изменяя длину световода. При этом длительность может быть гораздо меньше, чем в случае одного лазера без световода (~50 фс).

В последнее время с использованием многосолитонных импуль сов в световоде получены очень короткие импульсы, до 6 фс.

Самая простая схема солитонной линии связи предложена в 1983 году Хасегавой (рис. 7.7). В ней реализована архитектура линейной последовательной цепи, состоящей из линейных сегментов световодов длиной L с усилителями. Усиление орга низовано так, что на концах каждого сегмента установлены направленные ответвители, через которые в линию связи (све товод) в обоих направлениях вводится непрерывное излучение накачки от лазера, работающего на длине волны 1460 нм.

В схеме может быть использовано одномодовое волокно – как обычное, так и со сдвигом дисперсии, с эффективной площа дью сердцевины 25 мкм2, работающее на длине волны 1550 нм.

Реализованные значения L составили 40–50 км, а общая длина линии – 600 км. С помощью таких усилителей была достигнута скорость 160 Гбит/с. Преимущество солитонных систем перед обычными методами оптической передачи – возможность повы Рис. 7.7. Схема солитонной линии связи шения скорости передачи и увеличения длины регенерационно го участка.

Последние исследования показывают возможность эффек тивного использования солитонов в оптических устройствах обра ботки цифровой информации. Волоконные интерферометры позво ляет переключить солитонный сигнал. С помощью таких переклю чателей реализуются логические функции «И», «ИЛИ», «НЕ».

Нелинейные эффекты широко используются в самых раз личных областях современной оптической техники: в высоко точных оптических датчиках, биосенсорах, кремниевой фото нике, интерферометрии, ВОЛС и др. Это направление науки и техники быстро развивается и предъявляет серьезные требо вания к уровню подготовки специалистов, работающих в дан ных областях. В связи с разработкой мощных оптических из лучателей и высококачественных оптических сред области практического применения нелинейной оптики непрерывно расширяются, при этом величина пороговой мощности, при которой наблюдаются эффекты нелинейности, имеет тенден цию к снижению. Нелинейная оптика, в том числе нелинейная волоконная оптика, лежит в основе действия как современных, так и перспективных устройств оптических систем передачи и обработки информации.

Вопросы для самоконтроля 1. Что такое нелинейная оптика? Перечислите оптические эффекты, вызванные оптической нелинейностью.

2. Перечислите типы поляризуемости среды. Какими ме ханизмами они вызваны?

3. Электрооптический эффект Керра. Каким видом поля ризации он вызван?

4. Физическая сущность пьезоэлектрического эффекта и элек трооптического эффекта Поккельса.

5. Физическое содержание эффекта вынужденного рассея ния Мандельштама–Бриллюэна.

6. Объясните эффект самофокусировки света.

7. Объясните нелинейные эффекты фазовой самомодуля ции, фазовой кросс-модуляции, вынужденного комбинационно го рассеяния и вынужденного рассеяния Мандельштама Брил люэна в волоконных световодах.

8. Объясните принцип возникновения оптических потерь при аномальной дисперсии в оптическом волокне.

9. Что такое солитон, в чем преимущества солитонных линий передачи информации?

ЧАСТЬ 3. ФИЗИЧЕСКИЕ И НАНОТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ФОТОНИКИ 8. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ КВАНТОВЫЕ СТРУКТУРЫ 8.1. Роль полупроводниковых структур в оптоэлектронике В основе действия элементов оптоэлектроники лежат уни версальные схемные свойства полупроводниковых структур. Зна чимость универсальных схемных свойств полупроводниковых структур для массовой технологии интегральных микросхем была осознана специалистами далеко не сразу. За изобретение транзи стора Нобелевская премия была присуждена У. Шокли в 1956 го ду, т.е. через 7 лет после разработки, а за открытие, исследование и использование в микро- и оптоэлектронике основополагающих свойств полупроводниковых структур – через десятки лет (Ж.И. Ал феров, Дж. Килби, Г. Кремер, Нобелевская премия 2000 г.).

Изобретения универсальных конструкционных элементов появляются довольно редко, но всегда оказываются весьма цен ными, так как определяют длительный технический прогресс в соответствующей области. В механических устройствах уни версальными конструкционными элементами оказались, напри мер, стержень и колесо, до сих пор позволяющие создавать все более и более совершенные механические системы и изделия.

Природа также преуспела в создании необозримого разнообра зия живых систем, «используя» универсальный конструкцион ный элемент – клетку. Нет никаких сомнений в том, что переход к нанооптоэлектронике не ограничится разработкой лишь лабо раторных образцов, если будут найдены универсальные конст рукционные элементы, комбинацией которых удастся создавать наноприборы различного назначения, используя либо группо вую технологию, либо процессы самосборки. Для нанотехноло гии по принципу «снизу вверх» такими универсальными конст руктивными элементами являются атомы.

Полупроводниковая структура представляет собой не кую границу раздела, в которой присутствует полупроводни ковый материал. Сюда относятся граница раздела между об ластями с дырочной и электронной проводимостью внутри полупроводникового кристалла (р–п-переход), граница раздела между слоями полупроводника с различной шириной запрещен ной зоны (гетеропереход) и др.

Электронно-дырочные переходы – основа элементной базы интегральных микросхем, а гетеропереходы – основа оптоэлек тронных приборов различного назначения. Многие нанострукту ры созданы при разработке все более миниатюрных структур рас смотренного выше типа. С уменьшением размера структур были выявлены новые полезные для оптоэлектроники физические (в основном квантовомеханические) эффекты. Обычно их назы вают размерными.

8.2. Твердотельные гетероструктуры.

Полупроводниковый гетеропереход Интерес к твердотельным гетероструктурам обусловлен тем, что они являются основой практически всех современных приборов и устройств электроники, фотоники и оптоинформа тики. Гетероструктуры широко применяются в повседневной жизни, достаточно вспомнить бытовую технику, аудио- и видео системы, мобильные телефоны и компьютеры, а также в боль шинстве областей человеческой деятельности, начиная от про изводства и кончая медициной и образованием. Уровнем про никновения гетероструктур в жизнь человека определяется ее качество. В связи с этим первостепенное значение приобретают технологии создания гетероструктур различного типа, их разви тие и совершенствование.


В переводе с греческого heteros – другой или иной. В рус ском языке гетеро соответствует слову разный.

Гетеропереход представляет собой контакт между двумя различными веществами либо между веществом и вакуумом.

Гетероструктура – объект, обладающий по крайней мере одним гетеропереходом.

В физике полупроводников термин гетероструктура обо значает выращенный на подложке слоистый пирог из различных полупроводников, в общем случае отличающихся шириной за прещённой зоны. Это определение сужает область применимо сти термина гетероструктура, так как относится только к слоистым полупроводниковым материалам.

Полупроводниковым гетеропереходом называют контакт двух полупроводников различного вида и разного типа прово димости, например p-Ge – n-GaAs. Отличие гетеропереходов от обычного p-n-перехода заключается в том, что в обычных p-n переходах используется один и тот же вид полупроводника, на пример p-Si – n-Si. Поскольку в гетеропереходах используются разные материалы, необходимо, чтобы у этих материалов с вы сокой точностью совпадали два параметра: температурный ко эффициент расширения и постоянная решетки.

Электронно-дырочным переходом или р–п-переходом назы вается граница раздела между полупроводниками с электронной и дырочной проводимостью.

Положения энергетических уровней Ферми, которые в по лупроводниках заняты электронами при Т = 0, в электронном ( E F ) и дырочном ( E F ) кристаллах не одинаковы ( EF EF ).

n p n p Термодинамическое равновесие между приведенными в контакт кристаллами наступает в результате выравнивания энергий Ферми ( E F = E F ). Это выравнивание сопровождается перетека n p нием «электронной жидкости» из кристалла, где уровень Ферми выше, в кристалл, где он ниже. В результате указанных процес сов контакт кристаллов р- и n-типа приводит в области образо вавшегося p–n-перехода к взаимному смещению энергетических зон по оси Е, как это показано на рис. 8.1. На рисунке виден энергетический скачок (потенциальный барьер), проявляющий ся в изгибе всех энергетических уровней в валентной зоне и зоне проводимости.

Рис. 8.1. Энергетическая схема кристалла в области р–n-перехода (без учета влияния внешнего потенциала, приложенного к р–n-переходу) Наличие и особенности потенциального барьера в области р–n-перехода определяют свойства приборов, выполненных на основе р–n-перехода.

При протекании прямого тока через р–n-переход основные носители тока (например, электроны из n-области) «принуди тельно» проникают (инжектируются) в область с противополож ным типом проводимости (в р-область). В этой области указан ные носители являются неосновными и неравновесными.

Введение неравновесных избыточных носителей заряда в полупроводниковый или диэлектрический кристалл под дейст вием электрического поля называется инжекцией. Инжекция характерна для контактов металл–полупроводник и для р–n-пере ходов. Будучи неравновесными и неосновными в области с проти воположным типом проводимости, инжектированные носители претерпевают рекомбинацию (присоединение) типа «зона-зона»

с основными носителями. При этом концентрация инжектиро ванных носителей убывает и через некоторое время составляет лишь 1/е 1/2,7 часть от исходной величины. Это время называ ется временем жизни неравновесных носителей заряда. За время инжектированные носители успевают углубиться в область с про тивоположным типом проводимости на некоторое расстояние L от р–n-перехода. Это расстояние называется диффузионной дли ной неравновесных носителей (электронов Ln и дырок Lp). Диф фузионная длина L связана со временем жизни соотношением Ln Dn n ;

Lp D p p, (8.1) где Dn и Dp – постоянные, называемые коэффициентами диффу зии электронов и дырок соответственно.

Величины и L определяют конструкцию и характеристики многих полупроводниковых приборов. Они зависят от типа полу проводника, концентрации и вида примесей и дефектов в нем.

Отметим также, что рекомбинация каждого инжекти рованного через р–n-переход неравновесного носителя заряда может сопровождаться излучением кванта света h, что сим волизирует зигзагообразная стрелка на рис. 8.1. Этот эффект лежит в основе действия полупроводниковых светодиодов и квантовых генераторов. При малых токах через р–n-переход рекомбинационное излучение является спонтанным, р–n переход работает как светодиод. С увеличением тока, начиная с его порогового значения (i = inop), спонтанное излучение р–n-перехода преобразуется в лазерное, и р–n-переход на чинает работать как квантовый генератор (инжекционный квантовый генератор).

Отметим особенности и свойства р–n-перехода. При кон такте донорного полупроводника с акцепторным в окрестности p–n-перехода (xp–n) концентрации доноров и акцепторов изменя ются. Электроны из n-полупроводника диффундируют в р-полу проводник. В результате у границы контакта нескомпенсиро ванные заряды образуют двойной электрический слой, поле ко торого препятствует дальнейшему перетеканию зарядов.

С выравниванием уровней Ферми энергетические зоны искривляются, возникают потенциальные барьеры для электро нов и дырок. Стационарная высота барьера (eк) устанавливает ся при наступлении динамического равновесия между опи санными встречными потоками электронов и дырок в области p–n-перехода. Потенциальный барьер в области p–n-перехода несимметричен. Его высота убывает, если на р-область подан положительный по тенциал, и возрастает при обратной полярности вклю чения p–n-перехода. Этот факт лежит в основе эффекта выпрямления p–n-переходом переменного электрического тока (рис. 8.2).

Рис. 8.2. Вольт-амперная Пунктирная прямая ли характеристика р–п-перехода:

ния на рис. 8.2 соответствует пунктир – линейная (омическая) вольт-амперной характери- характеристика;

вставки поясняют стике линейного сопротивле- включение р–п-перехода ния, подчиняющегося закону Ома. Если внешняя разность потенциалов U на p–n-переходе увеличивается, то потенциальный барьер ек (е – заряд электро на, к – разность потенциалов на границе контакта) становится выше и равняется при обратном смещении е(к + U), при прямом смещении потенциальный барьер е(к – U) становится ниже.

Поэтому ток через р–п-переход увеличивается с ростом напря жения менее резко, чем по закону Ома, при обратном смещении и более резко – при прямом. В результате вольт-амперная харак теристика становится нелинейной (сплошная линия на рис. 8.2).

Прямое направление внешнего поля, уменьшающее запирающий слой, при котором электроны и дырки рекомбинируют, называ ется пропускным. Обратное направление внешнего поля, рас ширяющее запирающий слой, называется запирающим. В этом направлении ток не проходит.

Таким ообразом, р–n-переход обладает односторонней (вентильной) проводимостью, дифференциальным сопротивле нием и приобретает свойство выпрямлять переменный электри ческий сигнал.

8.3. Квантоворазмерные структуры, их самоорганизация Важнейшим свойством наноструктур является зависимость их свойств от характерного размера неоднородностей. Наиболее широко известное проявление этого свойства называется эффек том квантового ограничения (quantum confinement).

При плавном уменьшении размеров образца от больших (макроскопических) значений, например метра или сантиметра, до очень маленьких свойства сначала остаются неизменными, затем начинают медленно меняться, а при размерах менее 100 нм могут измениться радикально. Если размеры образца в одном измерении лежат в нанометровом диапазоне, а в двух других остаются большими, то получившаяся структура называется кван товой ямой. Если образец мал в двух измерениях и имеет боль шие размеры в третьем, то такой объект называют квантовой проволокой (шнуром). Предельный случай этого процесса умень шения размеров, при котором размеры во всех трех измерениях лежат в нижней части нанометрового диапазона, называется квантовой точкой. Эпитет «квантовый» в названиях этих трех типов наноструктур используют потому, что в области ультра малых масштабов возникает изменение свойств квантовомехани ческой природы. Таким образом, среди низкоразмерных структур можно выделить три элементарные структуры. Это квантовые ямы, квантовые нити и квантовые точки (рис. 8.3).

Рис. 8.3. Последовательность прямоугольных наноструктур Эти элементарные структуры представляют собой кри сталлический материал, пространственно ограниченный в од ном, двух и трех направлениях. Для изготовления наноструктур используют всевозможные полупроводниковые соединения, а также полупроводники четвертой группы Si и Ge. В качестве примера на рис. 8.4 представлены изображения реальных эле ментарных наноструктур, полученные с помощью электронного микроскопа.

Рис. 8.4. Изображения (слева направо) квантовой нити, квантовой точки CdS в SiO2, квантовой точки InAs в GaAs, полученные с помощью просвечивающего электронного микроскопа Квантовое ограничение приводит, как видно из рис. 8.5, к ненулевому минимальному значению энергии и дискретности энергий разрешенных состояний.

Рис. 8.5. Элементарные низкоразмерные структуры, их энергетические диаграммы и плотности электронных состояний в сравнении с трехмерной структурой Квантовые пленки (quantum films) представляют собой двумерные (2D) структуры, в которых квантовое ограничение действует только в одном направлении – перпендикулярно плен ке (направление z на рис. 8.5). Носители заряда в таких структу рах могут свободно двигаться в плоскости xy. Их энергия склады вается из квантованных значений, определяемых эффектом кван тового ограничения в направлении z (в соответствии с толщиной пленки), и непрерывных составляющих в направлениях х и у.

Энергетическая диаграмма квантовой пленки представляет собой семейство параболических зон, которые, перекрываясь, образуют подзоны. Минимальная энергия электрона в n-й подзоне мала, поэтому электрон с такой энергией неподвижен в плоскости пленки.

Зависимость плотности электронных состояний от энергии в квантовой пленке имеет ступенчатый вид (вместо параболиче ской зависимости в трехмерных структурах);

электроны в кванто вых пленках обычно называют двумерным электронным газом (two-dimensional electron gas).

Квантовые проволоки (шнуры) (quantum wires) – это одно мерные (1D) структуры. В отличие от квантовых пленок они имеют не один, а два нанометровых размера, в направлении кото рых и действует эффект квантового ограничения. Носители заря да могут свободно двигаться только в одном направлении – вдоль оси шнура. Таким образом, вклад в энергию носителя заряда дают кинетическая составляющая вдоль одного направления и кванто ванные значения в двух других направлениях.

Квантовые точки (quantum dots) – это нульмерные (0D) структуры, в которых движение носителей заряда ограничено во всех трех направлениях. В каждом из этих направлений энергия электрона оказывается квантованной, а плотность состояний представляет собой набор острых пиков. Из-за сходства энерге тических характеристик атомов и квантовых точек последние иногда называют искусственными атомами. Квантовые точки состоят из сравнительно небольшого количества атомов. В этом отношении к ним близки атомные кластеры и нанокристаллиты (кристаллиты нанометровых размеров), где также имеет место эффект квантового ограничения.

Рассмотренные элементарные низкоразмерные структуры в определенном смысле являются идеализированными объекта ми. Низкоразмерные структуры, представляющие практический интерес, должны располагаться на какой-либо подложке и иметь контакт с другими структурами и функциональными элемента ми. Более того, приборные применения требуют комбинации нескольких элементарных структур. Но, несмотря на появление в сложных комбинированных структурах новых квантово механических эффектов, определяющую роль в них продолжает играть квантовое ограничение.

Для изготовления низкоразмерных структур используют два принципиальных подхода, которые можно охарактеризовать как «геометрический» и «электронный». Геометрический под ход предполагает использование технологий, обеспечивающих формирование объектов с нанометровыми размерами. Для этого используются специальные нанотехнологические приемы. Элек тронный подход основан на возможности управления размерами областей с определенным типом и концентрацией носителей заряда в полупроводниках посредством электрического поля.

В качестве примера нульмерной квантовой структуры на рис. 8.6 показан массив квантовых точек.

Примером одномерной полупроводниковой структуры яв ляется периодическая структура кремний–воздух (рис. 8.7), в которой отношение показателей преломления кремния и воз духа составляет в ближней инфракрасной области 3,4 – беспре цедентно большое значение. Пористый кремний сегодня рас сматривается как перспективный оптический материал, который позволит создавать оптоэлектронные системы высокой степени интеграции. Сочетание высоких кремниевых технологий с кван товыми размерными эффектами и принципами формирования фотонных запрещенных зон привело к развитию нового направ ления кремниевой фотоники.

Рис. 8.6. Изображение массива квантовых точек, полученное с помощью просвечивающего электронного микроскопа.

Рис. 8.7. Периодическая структура кремний–воздух, полученная методом анизотропного травления с использованием фотолитографической маски.

Период структуры 8 мкм Весьма интересными представляются периодические струк туры на основе оксида алюминия. Они получаются электрохими ческим травлением металлического алюминия. С использованием электронно-литографических шаблонов получены совершенные двумерные периодические структуры, напоминающие пчелиные соты с диаметром пор менее 100 нм (рис. 8.8). Селективное трав ление алюминия при определенном сочетании условий травления позволяет получать регулярные структуры даже без использова ния каких-либо масок или шаблонов (рис. 8.9). Диаметр пор при этом может составлять всего несколько нанометров, что недости жимо для современных литографических методов. Периодич ность пор связана с саморегуляцией процесса окисления алюми ния при электрохимической реакции. Исходный проводящий ма териал (алюминий) в ходе реакции окисляется до Al2O3.

Рис. 8.8. Структура Рис. 8.9. Пористый оксид алюминия с двумерной периодичностью с регулярными порами, полученный из оксида алюминия, без использования масок или шаб полученная с использованием лонов при травлении. Диаметр пор литографического шаблона менее 50 нм. Нерегулярность пор обусловлена зернистой структурой исходной поликристаллической пленки алюминия Трехмерные периодические структуры представляют наи большие технологические трудности для экспериментальной реализации. Предложено два подхода к созданию диэлектриче ских структур с субмикронным периодом изменения показателя преломления. Первый основан на формировании плотноупако ванных сферических глобул одинакового размера (коллоидные кристаллы), второй подход основан на построении многослой ных структур с периодическим изменением показателя пре ломления в каждом слое.

Прототипами трехмерных фотонных кристаллов для опти ческой области электромагнитного спектра являются искусствен ные опалы, получаемые седиментацией (осаждением) частиц ок сида кремния, их термообработкой до спекания в твердую струк туру. Такие структуры получили название «инвертированных опалов» и в настоящее время активно синтезируются и исследу ются в различных лабораториях. Эти структуры реализованы не только с использованием оксида кремния (рис. 8.10), но и ок сидов титана, фуллеренов.

Рис. 8.10. Трехмерная структура из поликристаллического кремния, полученная с помощью опаловой матрицы Из низкоразмерных наноструктур можно построить мето дами саморегулирования более сложные наноструктуры.

Саморегулирование является одной из наиболее общих закономерностей в природе. Оно осуществляется различными путями, но всегда с одной общей целью – обеспечить наиболь шую устойчивость системы. В нанотехнологии практическое применение нашли самосборка (self-assembling) и самооргани зация (self-organization).

Самосборка (самоупорядочение) – это процесс преимуще ственной концентрации молекул растворенного в жидкости ве щества и формирования специфического расположения этих мо лекул на твердой поверхности (адсорбции). Ее движущей силой является хемосорбция, которая проявляется в высокоэнергетиче ских реакциях между адсорбатом и адсорбирующей поверхно стью. В отличие от сильного взаимодействия между адсорбируе мой молекулой и поверхностью, взаимодействие между самими молекулами остается слабым.

В органическом и неорганическом мире существует большое количество примеров самосборки.

Пленки мономолекулярной толщины, сформировавшиеся по механизму самосборки, имеют очень низкую плотность де фектов, достаточно стабильны и отличаются механической прочностью. Их используют в качестве трафарета для литогра фических процессов. При этом нанометровое разрешение дости гается путем использования зондов сканирующего туннельного или атомного силового микроскопа.

Молекулярные блоки для самосборки должны содержать три основные функциональные группы: группу, прикрепляющую их к поверхности, промежуточную группу и поверхностную функциональную группу. Эти группы не являются взаимозаме няемыми. Комбинация различных по составу групп постоянно приводит к появлению новых форм самосборки.

В качестве групп, прикрепляющих весь молекулярный блок к поверхности подложки, чаще всего используют силаны RSiX3 (R = СН3, С2Н5,...) Это нужно для образования связей с гидроксильными (ОН) группами, которые обычно покрывают поверхность кремния и другие технологически важные поверх ности. В качестве X-компонента, замещающего в силане водо род, используются метакси-группы, хлор или их комбинация.

Состав прикрепляющей группы существенно влияет на упоря доченное расположение адсорбированных молекул и на плот ность их упаковки. Например, для поверхности арсенида галлия и золота хорошие результаты дает тиол (RSH).

Промежуточная группа определяет взаимодействие всего хемосорбированного молекулярного блока с обрабатывающим его зондом. Отдаление поверхностной функциональной группы от подложки при увеличении размеров промежуточной группы (например, путем повторения СНг-группы в ней) позволяет рас полагать зонд ближе к пленке и тем самым понижать дозу экс понирования и пороговое напряжение. Фенильные группы, об ладая определенной проводимостью, хорошо подходят в качест ве промежуточных групп при электронном экспонировании зондом сканирующего туннельного микроскопа.

Поверхностные функциональные группы определяют свой ства «новой» поверхности. Например, аминовые группы (NH2) могут быть использованы для прикрепления к ним определенных молекул. Галогены (хлор, йод и др.) имеют большие сечения электронного захвата, что облегчает десорбцию галогенсодер жащих фрагментов. Их последующая обработка может осуще ствляться с целью замены галогенных групп более активными.

Поверхности, покрытые алкильными группами, инертны и гид рофобны. По своей химической активности они идентичны пара фину, вследствие чего хорошо подходят для масок, исполь зующихся при жидкостном травлении и ограниченно – при су хом травлении.



Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 8 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.